Механизмы взаимодействия световых потоков различных интенсивностей с гетероэпитаксиальными структурами соединений A2 B6 , выращенных газотранспортными методами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

г. ^

^ „

г*"' - РОССИЙСКАЯ ЛКйДЯЫКЯ НАУК

^ ^ - " '

- * ИНСТИТУТ ОБЩЕЙ ФИЗИКИ

На правах рукописи УДК 621.16.592

АТАЕВ Бадави Магомедович

механизмы взаимодействия :ввтовых потоков различных

ЙНТБИСИВНОСТЕЙ С ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫМИ СТРУКТУРАМИ I в

СОЕДИНЕНИЙ А В , ВЫРАВНЕННЫХ ГАЗОТРАНСПОРТНЫМИ ИЕТОДАЫИ (01.04.07 - физика твердого тела)

ДОКЛАД

по совокупности работ иа соискание ученой степени доктора Фиэихо-математическии наук

/

Москва, 1993

О

Работа выполнена в Институте Физики Дагестанского научного центра Российской Академии Наук.

Официальные оппонента:

1. Чд«н-ко?ресдондент РАН, доктор физико-математических наук, профессор Х.С. Багдасаров

ИК РАН, Москва

2. Доктор 'физико-математических наук, профессор А.Н.' Георгобиани

ФИ РАН, Москва

3. Доктор финко-матеыатичоских наук, профессор Л.Л. Кулевский

И09 1РАН, г. Москве

Ведущая организация:

Фиэико-техкодогический институт РАН.

Завита состоится 20 Декабря £дэз г в ^ оо часов на заседании Специализированного Совета Д.003.49 при Институте общей физики, РАН по адресу: 117942, Москва,.ул. Вавилова, д. 38.

С докладом можно ознакомиться в библиотеке ИОФ РАН. Доклад разослан ноября 19дз г

Учений секретарь Совета к.ф.-Н.н; / В,П. Макаров

¡/иН'-у—с

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА.

Актуальность проблему. Полупроводниковые соединения элементов второй'и вес^й групп занимают видное место в современной Физике и технике полупроводников, являясь одними из наиболее важных и перспективных материалов для быстро развивающихся областей науки и техники, в особенности акустоэлектроники и интегральной оптики. Соединения этогр класса обладают различными значениями пнрины запрещенной зоны, позволяющей в широких пределах варьировать их электрофизические свойства, спектральная область Фоточувствительности, люминесценции и лазерного'излучения. может изменяться от инфракрасного до ультрафиолетового участков спектров, а "прямые" зоны позволяют получить эффективное лазерное, и люминесцентное излучение. Отсутствие центра инверсии и сильное.электрон-фононное взаимодействие делают сое-динеиия Л В перспективными в акустоэлектронной технике.

В то же время использование в полной мере потенциальных преимуществ эти соединений сдерживается отсутствием доступных н воспроизводимых методов осаждения эпитаксиальных пленок (ЭП). Выращивание совершенных ЭП, как и монокристаллов, в значительной степени затруднено тенденцией этих соединений к образованию разл него рода собственных дефектов, одностороннему отклонению от стехиометрии и т.д., так и специфическими для эпитаксиально-г.о роста затруднениями- наличием дефектного переходного слоя на границе с подложкой, недостаточным поверхностным и объемный совершенством, .низкой воспроэводимостью синтеза. Широкие' возможности в преодолении существующих трудностей получения совериен-шх ЭП указанных, соединений связываются с использованием разновидностей методов осаждения из газовой фазы (кваэизамкнутый

объем, прбточный реактор пониженного давления (ПРПД), лаэерно-стимулированный ПРПД). .

Л «

Хотя физические свойства монокристаллов А В изучаются давно, эти данные в силу различных условий получения кристаллов н и* параметров не могут быть в полной мере отнесены к соответствующим пленочным структурам". Поэтому изучение механизмов взаимодействия световых потоков различной •интенсивности .с п—гиоч-ными структурами целесообразно не только с точки зрения Фундаментальных явлений, связанных с материалом и размерами, качеством слоев, но и с точки зрения оптимизации технологических режимов с целью получения пленок с заданными свойствами.

Экситонная люминесценция, связанная с особенностями зонной структуры и степенью ионности, позволяет определить ряд параметров, характеризующих качество пленочных структур. Изучение рекомбинационного излучения неравновесных носителей ¡заряда (ННЗ) высокой плотности представляется интересным как с точки зрения уточнения природы явления, так и для выяснения механизмов лазерной генерации при различных уровнях оптического возбуждения.

Значительный интерес представляет изучение механизмов деградации (при малых и средних уровнях возбуждения) и разрушения пленочных структур соединений А? В* , изучение особенностей импульсного лазерного отжига (ИЛО) тонкопленочных структур этих соединений, поскольку таких исследований по сравнении с традиционными материалами микроэлектроники, как 81, Се и другие, даже на монокристаллах £ в', мало. Причем изучение особенностей ИЛО пленочных структур имеет ряд существенных'отличий от монокристаллов, обусловленных наличием подложки, тепловые и оптические свойства которой оказывают заметное влияние на харак-

тер ило. ;

Из вывеиэложеккого следует, что комплексное исследование

взаимодействия световых потоков различных интенсивностей с эпи-

л. е

таксиаяьними ело-.ми соединений, А В , включающее и процессы выращивания, оптимизации свойств этик пленок с учетом результатов структурных, электрофизических и оптических измерений, представляет собой актуальное направление в Физике твердого тела, способствующее созданию новой элементной базы для опто- и акустоэлектроникк.

Цель рдЯпт« . Изучение механизмов взаимодействия световых

потоков различных интенсивностей с гетерозпитаксиальнымй струк-г (,

турами соединений А В ,'выращенными модифицированными методами гезотранспортых реакций. Конкретная программа работы включает следующие рарделы:

1. Разработка методов получения совершенных гетероэпитакси--альных структур с воспроизводимыми свойствами. Сравнительный анализ основных электрофизических и люминесцентных свойств ЭП, подученных в ПРПД,,с монокристаллами и ЭП, полученными существующими методами .

2. Анализ люминесцентных свойств в' собственной и примесной областях, идентификация люминесцентных полос. Разработка критерия ¿верщенства эп, как метода неразрутающего контроля, по анализу тонкой структуры экситонной люминесценции.

16

3. Оптимизация технологических режимов получения ЭП А В и определение способов контролируемого изменения их свойств для еогдания на их, основе устройств интегральной оптики и акусто-элоктроиикй. . .'

4. Уточнение механизмов рекомбинационного излучения моно-кристалли^еских пленок в широком диапазоне температур и интен-

сивности возбуждающего лазерного излучения. Изучение особенно-

X 6

стей конденсации электронно-дырочной жидкости (ЭДЖ) в ЭП А В .

5. Наблюдение генерации света в монокристаллических слоях при оптическом возбуждении и установление механизмов, ответственных за генерацию.

6. Исследование влияния НЛО на приповерхностные слои ЭП

Л 6

А В , определение порогов разрушения. Научение дефектооб^азо-

2 С

вания и отжига, структурных изменения ЭП А В .

Научная иоиияня. Впервые проведено систематическое исследование процессов получения совершенных ЭП модифицированными методами газотранспортных реакций и их взаимосвязь с. основными электрофизическими и люминесцентными свойствами. Идентифицированы и уточнены спектральные положения ряда полос экеитонной люминесценции, предложены механизмы РИ при высоких уровнях возбуждения, определены условия, при которых собственные свойства электронной системы кристаллической решетки определяют иэлучательную рекомбинацию возбужденных носителей заряда в ЭП £ ВС . В итоге предложены модифицированные методы получения монокристаллических пленок и способы управляемого изменение их свойств. Обнаружен ряд новых эффектов. Основные из них следующие:

Разработан модифицированный метод химических транспортных

реакций (в варианте глоточного реактора пониженного давления),

4 I

позволяющий получать монокристаллические слои соединений А В (йпО, СсШ, С<15е) на подложках с заданными электрофизи-

ческими и оптическими свойствами.

Проведен анализ люминесцентных характеристик и изучена тонкая структура экситонной люминесценции 300-4.2 К. В спектрах фотолюминесценции совершенных слоев в области края погло-

щеиия наблюдалась преимущественно собственная люминесценция, обусловленная процессами иэлучательной аннигиляции свободного экситоыа с одновременным возбуждением нескольких продольных оптических фоне. Установлена природа центров примесной люминесценция и их связь с технологией выращивания ориентированных пленок.

Показано, что основные электрофизические свойства, люминесцентные характеристики и реальная структура ЗП тесно связаны с технологическими релим&ми выращивания.

Проведена оптимизация режимов осаждения монокристалличес-ки>. пленок с целью создания на их основе активных элементов интегральной оптики. Достигнутый уровень оптических потерь на длина волны 683 нм менее 1 дБ/см.

Изучена, динамика рекомбинационного излучения монокристал-лическик пленок в широком диапазоне изменения интенсивности . возбуждающего лазерного излучения. Установлены неханизмы, отвечающие наблвдавяимся особенностям перестройки спектров. Показана возможность конденсации фазы электронно-дырочной жидко-

13-г

сти в слоях оксида цинка при 77 К 10 см ).

Получена генерация света на монокристаллических слоях САЗ, ОЗЗе, С<1Б^Зву_х при оптическом возбуждении. Изучены спектральные энергетические характеристики. Установлены механизмы, ответственные за генерацию.

Исследовано влияние импульсной лазерной обработки на приповерхностные слои монокристаллических пленок А В . Обнаружены

ивления аморфизации с частичной металлизацией и перекристалли-

• л. е

заЦии .тонких приповерхностных слоев (100-200А) ЭП А В . Определены пороговые интенсивности ИЛО для аморфизации и перекристаллизации. Измерены пороги разрушения монокристаллических

пленок под воздействием' лазерных импульсов различных дгин волн, установлены еханиэмы разрушения.

результатов работы вытекает из выяснения и уточнения механизмов взаимодействия световых потоков

Л С

различных интенсивностей с ЗП А 3 , что неободимо для разработки устройств оптоэлектроники (создание токкопланочкых кини-атюрных лазеров для использования в устройствах интегральной оптики, тонкопленочных лазерных телеэкранов с надежным тепло-отводом через подложку, устройств отображения информации и т.д. ).

На основе результатов работы определены сложные программированные технологические режимы и предложены модифицированные Л 6

методы получения ГЭС АЗ с заданными свойствами, совершенной структурой и низкими оптическими потерями. Подобные структуры могут быть использованы в качестве плакарних оптических волноводов и для создания акустоопткческих модуляторов, оригинальный метод подготовки поверхности сапфира для выращивания монокристаллических пленок может быть ислольгован не только для Л 6

получения ЭП А В .

Наблюдаемый при лазерной обработке изменения структуры, электрических и оптических свойств могут быть иснользваны для создания локальных областей с заданными характеристиками, я частности для создания прозрачных омических контактов, вправляемое изменение оптических к электрических свойств локальных областей монокристаллических пленок может быть использорзно при создании различных устройств с нелинейными характеристиками .

Оптимизация технологического процесса получения совершенных ЭП по анализу тонкой структуры чкситонноР лх-минесиекцик

может быть рекомендована как метод керазрушающего контроля для оптимизации процесссз синтеза любых кристаллических материалов .

На защиту выносятся следующие рентный чакдючяния и_результат; ' ■

1. разработка новых вариантов нетода химичесхих транспортных реакций, позволяющего управлять стадиями зарождения и роста, безинерционным управлением степенью пересыщения. Получе-

i i

ние монокристалдичегких слоев Р. В совершенной структуры сравнимых с сучествующими монокристаллами.

2. Изучение люминесцентных характеристик и идентификация полос эдентонной люминесценции, определение условий, при которых собственные свойства электронной системы кристаллической

реиетки определяют излучательну» рекомбинации возбужденных ноЛ t

сителей заряда в ЭП А В . Влияние технологических параметров

получения слоев на люминесцентные характеристики в собственной

и примесных областях, установление природы центров излучения.

3: Анализ тонкой структуры экситонной люминесценции - как

Я. 6

метод определения степени совершенства ЭП А В . Оптимизация технологических режимов получения монокристаллических пленок изучением электрофизических, люминесцентных и структурных параметров .

4. Изучение особенностей рекомблнгционного излучения моно-кристаллическпх пленок в широком диапазоне изменения интенсивности возбуждающего лазерного излучения. Определение и уточнение механизмов излучательиой рекомбинации, установление возможности конденсации электронно-дырочной жидкости в ЭП при 77 К.

5. Наблюдение генерации света в монскристаллических слоях

N , .

.. ; \ , и .

CdS, CdSe; CdS^Se^ при-оптическом возбуждении и уточнение механизмов, ответственных за генерацию. Особенности стимулированного излучения ЭП ZnO.

6. Экспериментальные результаты по влиянию импульсной лазерной обработки на приповерхностные слои, монокристаллических пленок ¿ ¿ и их интерпретация. Образование дефектов преимущественно донорного типа, амортизация с-частичной нетд.оиэдци-ей н перектристаллизация приповерхностных слоев. Определение порогов разрушения монокристаллических пленок, их особенности.

йпообация рлботи. Основные результаты работы докладывались на всесоюзных конференциях и совещаниях по проблемам получении и исследования физических свойств соедиений типа (f.tí.: Yна 9. 10, 11 Всесоюзных конференциях по когерентной и нелинейной оптике /Ленинград, 1978; Киев, 1980; Ереван, 1982/, 25 совещании,

■ . • t

по люминесценции /Львов, 1978/, X Республиканской хонферекцйи . по фотоэлектрическим свойствам полупроводчиков /Ужгород, 1979/, 27 совещании по люминесценции /Эзерниеке, 1980/, IV Всесоюзной конференции по росту кристаллов /Ереван,' 1985/, III Всесоюзной конференции "Термодинамика и материаловедение полупроводников" /Москва, 1985/, VII конференции по процессам роста полупроводниковых кристаллов и пленок /Новосибирск. 1986/,• III Всесоюзном совещании "Физика и технология аирокозонных по- ; лупроводников" /Махачкала, 1986/, XII Всесоюзной конференции по микроэлектронике /Тбилиси, 1987/, VII и VIII Всесоюзный конференциях по росту кристаллов /Москва, 1988; Карьков, 1992/, VII и VIII Всесоюзных совещаниях "Кристаллические оптические материалы" /Ленинград, 1989; Москва, 1992/.

Ряд результатов работы был представлен на международных конференциях: XI Международный конгресс по прикладной оптике

/Прага, 1961/, VIII Международное совещание по фотоэлектрическими оптическим явлениям я тверди* тела*./Варна, 1986/, XII Европейская кристаллографическая конференция /Москва, 1929/.

Публикации. По тзде опубликовано свыше 40 печатных работ, список основных публикаций приводится в конце доклада, получено два авторских свидетельства на изобретения.

II. Получение эпитакеиолышх пленок соединенийВ*' модифицированным» мет одам» годового трлч'спорта.

Хота выращивание в ПРПД явлпетеа одно>1 из-поолелнкх pa.sr.4i-боток в получении полупроводниковых: псенок на га:)'.ч-оИ этот метод а основном нашел применение ¿ля гк^че ил скг-оч кремния из мегаллоорганическии еовдинеммя. Для соедини¡шЛ Д. I; более распространен метод получения ЭП в кве.шзамкнугьй. <• (•■*"не [1,2] или в открытом газотранспортной рвайтсре пиролизом,н\!*а I-лоорганических соединений [3]. Яиха йэяояеда ;'резу«пьтлга.. -работ по разработке основ получения и модификации реактора, цади^ляп-щего работать с исполним источником в видя горои.чо» ияя таЛш»« ток и обладающего всеми достоинствами реакторов, пойийвнг'сго

давления. , . • .

' 1 . 1 Для изучения процессов осаждения Г!Ю ЪпО, С45, С<13® > с'■№<:■-■,.

пользованием сложных программированиих 'уежимоа.разработан 11№"1

с двумя температурными зонами, температуры которых

' 1 , 1 - ' - . ■ , ' .v :

занно меняются в процессе оеавдеиия с помочь» высокоточных Регуляторов температуры. Б рег.гторе с принудительной откачкой дкя обеспечения воспроизводимых условий осаждения скорость расход» газа (Н,, Н,О) контролировалась регуляторами расхода типа

Ал , 1 - _ - . '

РРГ-1. Выбор метода ПРПД обусловлен значительным увеличением-коэффициента диффузии реагентом при низких давлениях и существенным снижением скоростей осакдения для создании возмоиности оптимизации кинетики зарождения слоев.

Известно, что при осаждении ГЭС структурное совершенство. в значительной степени определяется условиями зарождения первых слоев [4]. В свяаи с этим было изучено влияние изменяющихся, на начальной стадии параметров на кинетику начальной стадии осаж-

дения, что позволило учесть различие в энергиях связи осаждаемых атомов с поверхностью на начальном этапе (гетероэпитаксия) и на следующих стадиях (автоэпитаксия). Изменяющимися в ходе осаждения параме-.^ами являлись температуры в зоне испарения Т^ и подложек Тд . Исследованы слои, полученные при различных программах нарастания температур (г)] [5-3].

Для определении влияния условий зарождения все слои были

выращены при одинаковыи установившихся и предварительно оптимист

зиров^ннык режимах: давление Н в реакторе Р=1,3 кПа, Тц-770 С, Тл-700 С, схорость потока 1^=40 мд/мин., толщина слоев 1-10 мкм при скорости осаждения 0.1 мкм/мин.

Структурное еовериенство слоев существенно зависело от температуры подложки ТЛ в момент начала реакции разложения сырья в зоне испарения (Ти=650 С). На рис.1 приведена динамика нарастания взаимосвязанных температур, там же приведены микрофотографии поверхности слоев оксида цинка, соответствующие различным вариантам набора Тк. Любая температурная программа лежа-

щая в области с горизонтальной триховкой, приводит к получению поликристаллических слоев (кривая А, снимок А). Это закономерно, так как к моменту начала испарения сырья Тд довольно низкая и атомы, достигшие подложки, не имеют энергии, достаточной для пере, хения по поверхности, и беспорядочно на ней "замораживаются", экранируя в дальнейшем ориентирующее действие подложки. В режиме испарения, соответствующем кривой Б, слои имели характерные дли ориентации (1120) фигуры роста, вытянутые вдоль оси С. Однако несовершенство переходного слоя, образующегося при недостаточной Т^ , приводило к образованию поверхностного рельефа глубиной 0-.5 мкм.

Как показали электронографический и ректгенодифракционный

А В

Рис.1. Динамика нарастания температуры т^-ь) (кривые а-г) при Тл(-Ь) = сопзЪ (кривая 0) в реакторе. Внизу морфология поверхности ЭП гпО, соответствующая раз-яичным вариантам набора Ти •■ снимок а соответствует кривой а, б - Б и т.д.

анализы и изучение морфологии поверхности, наилучшим образом условия гетероэпитаксии соблюдена при условиях программы В. Зарождающиеся при Ти=560-600 С первые слои обеспечивают оптимальный условия для дальнейшего слоевого роста. Полученные при этих режимах пленки имели высоко« структурное совершенство и гладкую поверхность - высота неровностей не превышала 300 А.

В программах нарастания температур, соответствующих ьеличи-не TftJ-B00-610 С, величина кТ к началу осаждения превышает энергию связи оксида цинка с поверхностью. Из-за малой степени пересыщения вероятность хемосорбции уменьшается и осаждение происходит лишь в локальных областях, что »едет к образованию отдельных зародышей. В дальнейшем происходит гомоэпитаксиальное разрастание трехмерных зародышей, однако их малая плотность препятствует ко?лесценцйи. По этой причине при всех программах T(I(t), лежащих в области вертикальной штриховки, зарождение и рост кленок не происходят.

На основании анализа потока реагентов вдоль реактора и в радиальном направлении определены оптимальные газодинамические режимы: скорость напуска водорода мл/мин., давление Н^

в реакторе . 4-20 Topp. Показано, что в области Р<:20 Topp процесс протекает в кинетической области. Повышение давления в ре-riKTOi. (Р>25 Topp) приводит к току, что массоперенос, обусловленный реакцией на границе раздела фаз, значительно превышает диффузионный поток к растущей поверхности, приводя к неоднородности слоев.

Приведенные результаты дают представление о критичности динамических параметров для получения качественных ЭП. Кеконтроли-, руемоь» смевьнив программы набора Тц относительно Тл на десятки секунд может существенно изменить параметры получаемых сдоев.

Учет этих данных позволяет воспроизводимо выращивать в едином цикле ЭП с высоким совериенствсм структуры и гладкой поверхностью.

Лазерно-гтимудиротанн"й ПРМ [8-12]. С целью упрощения температурного режима реактора и снижения инерционности степени пересыщения на этапе зарождения, характерной для термических процессов, на основании вышеописанных - результатов раэр-ботан вариант лазерно-стимулированного метода газофазной эпитаксии. Использовался описанный реактор: сырье к подложка находились в одной температурной зоне (например, для оксида цинка подобранной таким образом, чтобы температура не достигала начала восстановительного процесса™ 56о" С ). Излучение СС^ - лазера (Л =10,64 мкм , Р=25 Вт) через германиевое окно фокусировалось объективом из ЫаС1 непосредственно на таблетку. При достижении температуры в реакторе 560 С производилось кратковременное облучение таблетки (~1 мин.) для нанесения переходного слоя [3,4]. Поскольку большие пересыщения способствуют увеличению числа зародышей и ранней их коалесценции, облучение на первом этапе производилось при максимальной плотности мощности. После этого фиксировалась оптимальная температура для эпитаксии, установленная при термическом варианте ПРПД. Осаждение эпитаксии ального слоя требуемой толщины инициировалось при плотности мощности лазера 3/4 I „ах . В зависимости от мощности облучения и температура в реакторе скорость осаждения изменялась от 0.1 до 1.0 мкм/мин.

Так как степень пересыщения в лазерно-стимулированиом варианте ПРПД превышала по сравнению с традиционным термическим в десятки раз, то скорость роста пленок возросла в несколько раз. Изучение микроморфологии и структуры пленок, выращенных на сап-

Оировых подложках, показало, что ЭП оксида цинка ориентированы плоскость» (1120) параллельно плоскости (1012) сапфира. Наблю-да лось сужение ростовой зоны и сдвиг ее в сторону низких температур . .

Метод обладает следующими достоинствами:

- возможностью безынерционного управления степенью пересыщения в реакторе, позволявшей управлять стадиями зарождения и роста пленок:

-возможностью достижения больших пересыщений в реакторе, чем в традиционных ПРПД;

- отсутствием сложных температурных профилей в реакторе.

Значительные кратковременные изменения степени пересыщения за счет изменения мощности на мишени позволили существенно увеличить число,зародышей на подложке, что способствовало их ран-нзй коалесценции и уменьшению переходного слоя. • В 'ходе получения совершенных ЭП особое внимание уделялось вопросам контроля и подготовке'поверхности подложек. Существующие методы подготовки поверхности химико-механической и термической обработкой связаны с возможностью образования новых дефектов и термических напряжений материала.подложек. Метод использования промежуточных слоев сталкивается со сложностью, озяз;. .кой с качеством и высокой точностью воспроизведения толщины буферного слоя, Нами разработаны оригинальные способы подготовки поверхности сапфира, лиаенные указанных недостатков:

1. На полированную поверхность подложки предварительно наносит любых способом (ПРПД, магнетрон и др.) минимальной толщины слой оксида цинка, обеспечивающий сплошность покрытия. Затем этот слой стравливают з ортофосфорной кислоте и далее -стандартная химическая очистка [16].

2. Изучено влияние косвенного импульсного лазерного отжига поверхности подложек сапфира на зарождение и рост ЭП. Предварительно на поверхность в ПРПД наносились поликристаллические слои оксида цинка, выбор которых обусловлен высоким коэффициентом поглощения. Лазерная обработка структуры гпО/А1 О, осуществлялась со стороны подложки с двухсторонней полировкой,

прозрачной в данной области спектра, сканированием по пч.верх-

~а

ности сфокусированного жуча - лазера (л =337.1 мкм,Т=10 с, Ри„„,=60 МВт/см ). Излучение поглощалось в тонком переходном слое оксида цинка, при этом приповерхностный слой подложки подвергался косвенному нагреву в результате теплового обмена мехду подложкой и прилегающим слоем оксида, играющим роль втр-ричного теплового источника. Подвергнутые лазерной обработке слои в дальнейшем стравливались, и подложка подвергалась стандартной химической очистке.

Оценка эффективности способов подготовки поверхности подложек проводилась осаждением ЭП в ПРПД и последующими структурными, электрофизическими и люминесцентными измерениями.

Для изучения влияния'условий осаждения (газодинамического режима, профиля температуры в реакторе Ти(.Ъ), Т^}геометрии расположения подложек и др.) на электрические свойства проведены измерения скорости роста, концентрации и подвижности носителей заряда и интенсиьлости и спектральных особенностей фотолюминесценции. На рис.2 представлены обобщенные результаты зависимости перечисленных выше свойств от Т„ . Видно, что оптимальной является температура 600-610 С. В таблице 1 приведены результаты измерения тех же параметров, а также коэффициента неоднородности от расстояния вдоль реактора и оптических потерь с ростом толщины пленок.

Рис.2. Слева. Зависимость концентрации (1), подвижности (2), отношения интенсивностей полос УФЛ (.1-77 К), А1/ЭПК и 1LO/2LO - соответственно ( + ) и (.)'- (3) и относительной интенсивности зеленой полосы (4) от температуры подложки 911 ZnO толщиной 10 мкм.

Справа. Зависимость скорости осаждения (5), подвижности (6), концентрации (7) и коэффициента неоднородности (8) от расстояния вдоль реактора (толщина слоев <2мкм). Сплошные кривые соответствуют ЭП, полученным в кинетической области (Р. =10 Topp), пунктирные - Е. -30 Topp.

Таблица i

-3

¡ d, мкм ! n, см !

&

cu /В'

. ¡ íc' мм' : fifi

дБ/см'

1 10

J?

3X10 . 5X10

IS

40 145

Ках показал эксперимент, различие постоянных решеток, приводящее к образовании на границе с подложкой йаруюенного/ i«P'i-ходного слоя, сказывается особенно при больших скоростях осаждения , характерных для квазизамкнуты'х иди open tuba . снсте»'. Структурные измерения пленок различных толщин, пояучвкнил в идентичных условиях, а также изучение соо.чиошёниЕ интенсивно-

стей полос экситон-фононного взаимодействия, показали, что кар!

тина краевой ФЛ, соответствующая совершенным ч-ристллдан,. набда-' . дается при толщине слоев 1- 3 мхм (для сравнения,- идентичное . со ■ вершенство в других системах наблюдается в лучшем случае Оги

толщинах порядка 10 мкм). При этом концентрация носителей сос-

f& -J л

тавляет п=(4-5)Х10 см , подвижность -(140-150) си /В-с.

Таким образом, задачи создания оптических волноводов с малыми потерями и получение пленок с интенсивной краевой лйминес--ценцией являются противоречивыми. Поскольку типичные толщины оптических волноводов мкм, краевая люминесценция этих сдоев,' как правило, подавлена.

Несмотря на относительное несоверигнство тонкие слоев, в результате оптимизации технологических режимов по данным изучения спектров краевой ФЛ, а также по оценкам оптических потерь » волноводных структурах (1120) ZnÓ/( 1012) Al^Oj были определены режимы воспроизводимого получения структур с потерями порядка i

дБ/см. По наиеиу мнению, это создает реальные возможности их практического использования для создания активных элементов интегральной оптики. ."

Как и в. случае с зксидок цинка, при осаждении ГЭС СЛБ, С<15а на сапфире'решающая роль в получении совершенных сдоев отводилась обеспечению воспроизводимого изменения технологических режимов на начальной стадии получения. Оптимизация программ нарастания температур в зонах и газодинамического режима проводилась по результатам исследования краевой ФЛ, электрических свойств и морфологии ГЭС. Совершенные слон с гладкой^ поверхностью выращены при следующих условиях: температура в зоне ис-

о о

парения Т^=840~970 С, в зоне осаждения Тл =680-720 С, скорость

натекания газа .в реактор С] =10-50 мл/мин., давление водорода '3

Р -4X10 Па, разность температур на начальном этапе Тц -Т^ = ={10-Б0)°С. Полученные при этом .слои обладали ярко выраженной

-краевой люминесценцией экситонной природы, подвижностьюуч =400

л Г 6

см /В-с, удельным сопротивлениемр =10 -10 Ом-см.

III. Фотолюминесценция эпитаксиальных пленок й й .

X б

В совершенна/ образцах А а при достаточных уровнях возбуждения, когда концентрация ННЗап больше концентрации разновесных электронов п и дырок р, доминирует собственная люминесценция. В результате гулоновс'кого взаимодействия электроны и дырки в полупроводнике связываю!с* в экситоны, свободно перемещающиеся по кристаллу.

Целью этого раздела явилось достижение и оптимизация условий, при которых собственные свойства электронной системы кристаллической решетки определяют излучательную рекомбинацию в прямозонных полупроводниках. Изучались также следующие Еопросы: уточнение идентификации полос экситонпой люминесценции (до сих пор, в частности у оксида цинка, имеются противоречия в ее интерпретации) с учетом влияния реальной структуры и условий выращивания образцов на люминесцен1ные свойства. Ставилась и обратная задача - изучение возможности оценки совершенства ЭП по анализу структуры экситонной люминесценции как одного из методов неразрушаещего контроля. Для решения указанных задач изучалась люминесценция монокристаллов, ЭП, полученных в различных вариантах методов химических транспортных реакций (квазизамкнутый объем, ПРПД, лззерно-стимулированный ПРПД), поликристаллических и аморфных пленок, исходных порошков.

Экспериментальная установка для измерений спектров люминесценции состояла из четырех основных стандартна* узлов: источника позбуждения (лампы ДРШ-220, ДКСШ2-1000, лазера ЛСИ-502 (Э37.1 нм)5, криоетата (4 2-ЗПО К), монохромагора ЗРМ-2 к охемм регистрации.

Типичный сп-зктр У4>-люминесценции ЭП окгида цинка лрп' 77 К

Рнс.З. а - спектр УФЛ ЭГ1 77 К;

6 - спектры УФЛ ЭП (1), монокристаллов (2> и тскстуриро-

ваннах слоев на неориентированном сапфирч (3). На рставке - сравнение экспериментальных контуров одно-фоконных линий в ориентированных (4) и неориентированных (Б) слоях с кривой квазимаксвелловского распределения (Б); ь • спектр бссфононной люминесценции ЭП 2п0.

1 -й -0, 2 -$ -7СГ, 3 ~в =8Ь* . Углы в ~ знелние.

представлен на рис.3, а.'Основные полосы излучения наблюдались Вблизи 36G.0; 367.3; 369.0 (или, как правило, один ИЗ 368.С; 369.3; 369.8); 374.3; 382.6; 391.Sj 400.4; 410.9 нм [18,23]. При этом учитывалась возможность искажения резонансной линии излучения вследствие реабсорбцни.

Различные участки спектра УФЛ (рис.3,а) соответствуют различным механизмам излучения.

Л í

БесДононная люминесценция в полупроводниках типа А В впервые наблюдалась в работах Гросса с сотр. и в настоящее время наблюдается во всех достаточно чистых полупроводниках с ие очень малой Е^. Однако интегральная интенсивность линии излучения свободными экситоками была меньше интенсивности излучения, обусловленной примесями или дефектами, изложенное ниже основано на наблюдениях, когда собственное излучение по интенсивности сравнимо или превалирует над интенсивностью примесных или дефектных полос даже при относительно низких уровнях возбуждения, поскольку для изучения бесфононной люминесценции специально отбирались ЭП, выращенные в оптимальных режимах [22].

В бесфононной области спектра при специальном исследовании наблюдались три пика излучения: 369.0; 367.3; 366.0 нм [21]. Соответсвующие спектры и геометрия эксперимента приведены на рис.3, в.

Пик 369.0 км обусловлен излучением экситсн-принесного комплекса, связанного на нейтральных донорах-атомах сверхстехио-метрического цинка. Спектральное положение пика 367.3 нм соответствует иэлучательной аннигиляции свободного экситона Al.

Излучение 366.0 нм ранее не наблюдалось и," как пока-

зали рентгенографические и электрические измерения, характерно для наиболее совершенных ЭП оксида цинка. Пик 366.0 нм поляри-

эован Е//с, в то время как пик А1 содержит компоненты как ЕЦС, так и Е1С. При уменьшении угла б пик А1 испытывал спектральный сдвиг а« 1.8 мэ8, а для пика 386.0 нм характерны как изменение относительной ин.-.-неи^ности, так и спектральный сдвиг ~7 мэВ.

Б одноосных кристаллах анизотропия взаимодействия экситонов А и В с фоионами дает два типа поляритонов •• обыкновенные с поляризацией, перпендикулярной главной плоскости, с дисперсией, не зависящей от угла б, и необыкновенные, поляризованные параллельно главному сечению, с дисперсией, зависящей от Й. При увеличении векового вектора обыкновенные поляритоны превращаются в поперечные Ат и -экситоны (6=0 ), а необыкновенные - в

'о

продольные А^ и Вц -экситоны приб=90 и в смешанные продольно-поперечные экситонные состояния при 0 <&<9о" . Продольно-поперечное расцепление составляет 2 мзВ для экситона А1 и 11 мзВ для экситонов В1 и С1 (см. рис.3, в). Мы интерпретировали излучение с Лпах =366.О нм как излучательную аннигиляцию экситона В1. Дальнейшие исследования подтвердили этот результат.

Заметим, что в литературе существовало мнение, что люминес-« ценци» В- и С-экситонов невозможно наблюдать из-за сильной ре-абсорбции.. Факт наблюдения люминесценции В- и С- экситонов [23] связывают с высоким совьртенством полученных образцов вплоть до тонк. . приповерхностной области.

Наблюдаемое в экспериментах смещение спектрального положения А1 в'ЭП относительно монокристаллов и текстурированкых слоев в коротковолновую сторону на 0.5 нм объясняется деформацией кристаллической решетки оксида цинка за счет несоответствия

кристаллических направлений и постоянных решеток гпО и А1 О,

* з

при сильной адгезии пленки к подложке (см. рис.3, б). Согласно литературным данным, энергетический сдвиг экситонного пика

в монокристаллах на 5 мэВ наблюдается под действием одноосного давления ГПа. В экспериментах также обнаружено, что нанесе нне буферного сдоя уменьшало величину указанного сдвига для ЭП. Таким образом, наблюдаемое в ЭП смещение положения максимума полосы А1 связано с механическим напряжении в структуре пленка-подложка и степень этого напряжения мохно оценить по величине указанного сдвига. Эти наблюдения подтверждены и рент.гено_;срук-турными данными.

аннигиляции свободных эхситонов, в спектрах УФЛ ЭП оксида цинка вблизи края собственного поглощения наблюдается эквидистантная серия полос с максимумами 374.3; 382.6; 391.3; 400.4; 410-0 нм (рис.3, а) и смешением, кратным энергии продольного оптического Фонона 72 мэЗ. Хотя в литературе были объяснения полос й-пЬО, п=1, 2, 3, ... как краевого излучения неэкситонного характера, в настоящее время приведенную интерпретацию можно считать установленной.

В пользу этой интерпретации свидетельствует в первую очередь форма полос излучения. Анализ формы полосы й-?1£,0 показал, что ЭП оксида цинка, полученные в оптимальных режимах, имеют Форму, близкую к квазимаксвелловскому распределению. В то же время для ЭП, полученных при других Тд , и текстурированных слоев характерно заметно- уширение а-11,0 с длинноволновой стороны, что указывает на вклад дефектов структуры (см. вставку рис.3,6).

При двухфононной аннигиляции экситона с импульсом К, возбуждаются. фононы с импульсами К^ и К, удовлетворяющими К, и Допускающими различные значения импульсов, что

существенно увеличивает его вероятность. Несмотря на то, что этот процесс более высокого порядка, интенсивность двухфононных

полос у совершенных ЭП сравнима с интенсивностью однофононных (см. рие.З, а). Поскольку относительная интенсивность полосы АХ связана-с дефектность« образцов, а вероятность взаимодействия экситона с 1Ы>-Ф„,1оном перестает зависеть от К^ , отношение интенсивиосяей А-1Ь0/А-2Ь0 может служить критерием дефектности образцов. Результаты такого анализа представлены на рис. 2(3).

Свярднны? эрсктрну. В области 368-370 нм в зависимости от режима осаждения наблюдалось также излучение одной из следующих полос: 366.в; 369.0;ЗвЭ.Э; 369.8 нм, причем от образца к образцу менялись спектральное положение и относительная интенсивность этих полос. Излучение этих полос наблюдалось и в монокристаллах м интерпретировано как излучательная рекомбинация экситонов, связанных на дефектах решетки (нейтральные доноры, акцепторы и донорно-акцепторные пары). Специальное легирование примесями усложняет спектр УФЛ'именно в области 368-375 нм. • В беспримесных и совершенных по структуре ЭП полоса связанных экситонов ие наблюдалась или была существенно меньшей интенсивности по, сравнению с АХ. Результаты сравнения электрических; свойств и относительной интенсивности полос связанных экситонов 3 ЭП; полученных при различных Т^ и Т^гсопз-Ь, представлены на рис.2(3) (слева, отмечены ( + ), 11,0/21,0 - (о)). Можно видеть, что совераенные слои обладают наибольшим А1Д7 и наименьшим 1С0/2Г,0. Было также отмечено заметное уиирение полосы 11,0 с длинноволновой стороны в ЭП, выраженных при 600). Т^ >.630, что указывает на вклад связанного экситока.

Поскольку.' ПРПД-технология позволяла управлять стехиометрией ЭПи контролируемо изменять содержание примеси, люминесценция изучаласъв образцах с вироким диапазоном электрических свойств 10- -10 6н-см). Высокопроаодящке и прозрачные слои получа-

лись как специальным легированием элементами 3 группы (Iri, Gal.

так и подбором технологических режимов роста пленок с избытке).-

цинка. Полоса излучения с Ята1,=36В. 8 ни, преимущественно набяю

даемая в ЭП с больией проводимость», обусловлена экситоиами,

связанными с нейтральным донором. Энергия связи ЛВ^ /ежит в ъ

пределах 3 мэВ< Е<16.5 мэВ, а диапазон длин волн излучаемых фотонов при 77 К 368.0 им<д,<369.6 ни указывает на разумность предположения.

Интерпретация полосы с -^¿„,¿=369.5 нм как обусловленной излучением экситона, связанного с нейтральным акцептором (область ожидаемого излучения 368.7<^<373.6 нм>, приведена в [23}. В то же время серия ЭП, полученных в одном росте в ПРПД и отличающихся только расстоянием от источника сырья и Тп, т.е. стехиометрией состава, демонстрировала различия в спектральном положении максимума и относительной интенсивности полос связанных экситонов, указывая скорее на роль собственных дефектов.

Температурная лявисиность. С повышением температуры полосы уширяются и сдвигаются в динноволновув сторону вследствие температурного сужения запрещенной зоны. В области ~120 К происходит термическое гапение полосы AI. Граничная температура для нее колеблется от~90 К для слоев, варащенннх в оптимальных условиях, до 120 К для более дефектны* образцов. При Т~170 К неразличимы фононные т-^торения с п>3 вследствие общего уменьшения интенсивности УФЛ. Полоса A-2L0 "исчезает" быстрее с повышением температуры по сравнению с А-ILO. Это связано с тем, что верятиость однофононной аннигиляции экситона пропорцональна квадрату его импульса, а с ростом температуры среднее значение теплового импульса экситона увеличивается. И, как следствие, интегральная интенсивность и полуширина полосы А-ILO растут бы-

стрее, чем сотаетствуюцие параметры полосы А-21.0, и в области выше 245 К увирение А-1С.0 настолько существенно, что происходит ее слияние с линией свободного акситона А1.

При 300.К в спектре УФЛ - сохраняются два явно выражениик максимума вблизи 376 и ЗЗО-нм. Мы предполагаем, что при 300 К в оксиде цинка в отличие от других соединений £ В6 существуют экситоиные состояния. Это связано с величиной энергии связи эк-с'итона ¿59, мэВ) 1 которая превосходит энергию теплового движения частиц (Ес£-2.3 кТ при 300 К), и полной термической диссоциации всех, экситонов не происходит. Интенсивность полосы А1 уменьшается примерно на порядок при повышении температуры от 77 до 300 К, и далее регистрация УФЛ затруднена.

Для изучения влияния условий осаждения на реальную структуру,, элекроодзические и люминесцентные свойства и оптимизацию технологических-режимов выращивания использовались слои, полученные в ПРПД и в замкнутом вертикальном реакторе. В зависимости от режимов выращивания'&ти слои при 300 К характеризовались следующими спектральными составами люминесценции:

1. Интенсивное зеленое излучение (^^=515 нм) и слабое (на Порядок и более) УФ свечение с максимумами 376.0 и 390.0 нм.

2. Сравнимое по интенсивности излучение в УФ и видимой область* спектра, при этом в Уф области преобладала интенсивность в полосе 376.0 км. •

3. слои только с интенсивной УФ люминесценцией с Я___=390.0

нм. Заметим также, что хежто-оранжевая (Лжв/=Ь75.0 нм) и красная 20,0 нм) полосы, характерные для гидротермальных кристаллов и «писанные в (241! в газотранспортных слоях без дополнительны* обработок не наблюдались.

V Согласно одному из подходов, за возникновение зеленой поло-

ч

сы ответственны излунательные переходы в двухвалентных атомах меди, замещающих атомы цинка и всегда в небольших количествах присутствующие в виде неконтролируемой примеси. Существуют предположения, приписывающие ее мзлучательному захвату дырки заряженными акцепторами (Си*"} или рассматривающие межузельную медь Си. Однако больаинство авторбв склонны предполагать, что центром зеленой люминесценции является однозарядная вакансия исло-рода, ионизированная возбуждающим излучением. Указывалось, что увеличение кислорода ведет к росту у» и уменьшению видимой люминесценции.

Результаты изучения зависимости интенсивности1 зеленой ФЛ, удельного сопротивления и толщины (скорости роста) от позиции в зоне осаждения приведены на рис.4, а. Наблюдавиееся в эксперименте увеличение р вдоль направления потока газа вызвано уменьшением сверхстехиометрического цинка. Изменение состава • слоев связано со сложным характером распределения парциальных давлений реагентов вдоль ПРПД. Различие в коэффициентах диффузии реагентов приводит к тому, что отноиение изменяется вдоль направления потока газа. Однако при пониженных давлениях (Р^Ю Topp) электрические и оптические свойства в зоне оптимального режима сохраняются практически неизменными. При этом слои облат дали максимальнымß и минимальной интенсивность» или полным отсутствием зеленой ФЛ.

Изучение зеленой ФЛ у серии ЭП показало, что относительная интенсивность этой полосы также зависит .от Тд (рис.2, 4), ,в то время, как положение максимума не зависело от условий осаждения. Можно видеть, что общий ход зависимости J (Т )' и у* (Т ) идентичен. Эксперимент показал, что интенсивность зеленой ФЛ прямо не связана с ростом избытка цинка. Поскольку это излуче-

Рис.4. а. Зависимость интенсивности ФЛ, удельного -о-

Противления и'толщины ЭП ?.пО от позиции в зоне Осаждения ПРПД;

6. Зависимость инте1. ивности иэлучательно.. ре-

комбинации зкситона АХ, отношения интенсивностей зеленой и А! полос ) от времени осаж-

дения (толщины) и потери массы источника.

иие обусловлено переходами электронов зоны проводимости на „+

уровни активаторов 70 и в стационарном состоянии переход элек-X

тронов с уровней Ча в запрещенной зоне на дырки в валентной зоне равновероятен перекоду электронов из зоны проводимости на Ус , а п(>4п(| и в конечном счете выход зеленой люминесценции определяется соотношением концентрации активаторных центров и числа безызлучательных переходов электронов из зоны проводинос-

~""ти. Мы полагаем, что максимум зеленой ФЛ в ЭП, полученных в обо

ласти Та=600 С, связан с оптимальным соотношением этих величин. Можно также предположить, что в этих ЭП влияние канала безызлучательной рекомбинации стано>ви?ся минимальным. Данные

электрических измерений и электронографический анализ покаэыва-

о

ют на совершенство слоев при Т^ ).600 С.

Выше указывалось на образование переходного слоя на границе пленка - подложка, связанного с различием постоянных решеток. В ряде работ, согласно измерениям электрических свойств, толщина переходного слоя составляла ~16 мкм, а в [2]' оценивается в 2-3 мкм. Результаты измерений переходной области по люминесцентным свойствам представлены на рис.4, б.' Измерены относительная интенсивность экситона А1 (I>, отношение интенсивности зеленой полосы в ее максимуме и интенсивности А1 в зависимости от толщины слоя иди времени осаждения. В ЭП, полученных в квазизамкнутом реакторе с толщиной в основном до 3 мкм, превалирует зеленая полоса, а при 5-7 мкм интенсивность указанных полос сравнима, и более толстые слои 2пО ( >10 мкм) характеризуются доминирующим излучением в УФ области. Сравнение этик ре-^льтатов с данными структурного анализа показывало, что уменьшение^ /»^.однозначно свидетельствует об улучшении реальной структуры с толщиной и это отношение может быть использовано

как для оценки толщины переходной области ГЭС, так и качественной оценки структурного совервенства ЭП. .Величина переходной области-для ЭП, полученных в ПРПД, не превышала 1-1,5 мкм.

Как методы получения , ЭП (1120) Сей / (1012) А!^ и (1120)СаЗв/(Ю12)А1{О?, так и изучение люминесцентных характеристик были подобны описанным выше /25,39/. Типичная толщина слоев составляла 1-10 иск. Зависимость спектров ФЛ от толщины, обусловленная несовершенством переходного слоя на границе с подложкой, наблюдалась до~2 мкм. Как показали измерения, слои толщиной менее 1 мкм отличались люминесценцией с участием примесных или дефектных уровней и практическим отсутствием краевого излучения.

В ФЛ слоев. С<Ш наблюдались широкие Полосы сЛлвл= 510; 540: 590 ни, В С<1£е- с и 725 нм. Полосы излучения с =488

км в С<ЗБ и =685 им в СДЗе интерпретированы как излучение -»кситона А1. В ЭП, содержащих наименьшую концентрацию примесей к структурных дефектов, более -интенсивной при обычных условиях возбуждения била коротковолновая полоса АХ при относительно слабых линиях экситон - примесных комплексов и широких примесных полос.. В слоях сульфида кадмия излучение полосы сЛМ{Г.= 491.3 нм соответствует аннигиляции Л1 с испусканием одного ЬО-фотона.

IV. Рекомбинационное излучение (РИ) ЭП & Ъ при высоких уровнях возбуждения.

В последнее время установлено, что при больших уровнях возбуждения неравновесные процессы в кристаллических объектах определяются свойствами, обусловленными периодической структурой атомов кристаллической решетки, а не примесями или дефектами, как считалось ранее. При этом энергия возбужденной электронной системы кристалла может почти полностью перейти в энергию излучения квантов света, близких к ширине запрещенной зоны и обусловленных иэлучателькэй рекомбинацией свободных экситонов. При высоких концентрациях ННЗ в пояупровднихах связь между электроном и дыркой разрывается из-за экранирования кулоновского взаимодействия, экситоны распадаются и в результате возникают вырожденная плазма п жидкость. Основные параметры, характеризующие ЭДП-ЭДЖ прямозонных полупроводниках, как показано в работах [31-33], это энергетический сдвиг спектра в РИ, его ширина, движение его красной и фиолетовой границ в зависимости от плот-■>ости (е-Ю-пар.

Расчет средней энергии ЭДП-ЭДЖ на пару частиц для полярных полупрородников проведен в [32], где показано, что неожиданно высокая стабильность ЭДЖ в прямозонных полупроводниках типа оксида цинка и сульфида кадмия объясняется как следствие сильного поляронного взаимодействия носителей с продольными оптическими фононами.

Оценка концентрации электронно-дырочных пар из выражения, справедливого для вырождения ферми-гаэа

67п

TIO 730

| 368 яo 374 а.«»..

Рис.5. Спектры РИ ЭП ZnO,

Т=77 ¡C. Отвечают Ри:1;10;

50;2.3Х10Л ;5Х10А ; 1. 1Х103 ;

1.1X10* ;2.4Х10* ¡Б.2Х10*ХРЛ . . и___ . . Í , "

Рис.7. Спектры РИ аП CdSe,

Т=77 К. Отвечают ¡L : 1 - IBt/Ы1 ;

j ¿

2- £.00 ВТ/СМ ;3- 0.15 МВт/ек ; 4- 0. Ь MBT/CM^jb- 0.7 МВт/ом . На вставке - генерация с "глу-ким" зеркалом.

Рис. С. CneMV+J 1>И ЭП CJ¿» »tf>n ¡лиичии» Рн .1 г 3-, 2- 20; 3- 200 KlVr/i:»/, Т = 77 К.

а ■ a и ш •

/

(где ) - приведенная эффективная масса; для оксида

цинка ю=0,19 т0 , л <Л{ ) - сумма химпотенциалов электрона и дыркк) в условиях эксперимента, определенная по полуширине полосы излучения при максимальных уровнях возбуждения, достигала

ч -з

>,10 см 3 .

Динамика изменения спектров РИ при 77 К представлена на рис.5. Весь диапазон изменения уровня возбуждения в соответствии с механизмами РИ можно разделить на четыре области Г36]:

X

1. Плотность мощности Р~10 Вт/см и менее. Спектр соот-

п

ветствует аннигиляции _вободныч и связанных экситонов с одновременным испусканием оптических фононов. При уменьшении накачки падает лишь интегральная интенсивность излучения, пропорции

между амплитудами пиков сохраняются. Концентрация меняется в

11 -3 (« -з пределах 10 см -10 см . Эти уровни мощности соответствуют

рассмотренным ранее особенностям спектров.

■I Чз,

2. 10 <7.<10 Вг/см . Область сверхлинейного роста полос

п

связанного экситона и А1-1Ь0. Концентрация неравновесных носи-

16 -г ц -з телей - в пределах 10 см -10 см

V 6 А

3. 10 <РН<10 Вт/см . Практически полностью исчезают линии

А1 и А-1Ь0, на длинноволновом склоне линии связанного экситона появляется новая полоса. С ростом Р^ полоса уширяется, а сдвиг максимума в красную сторону составляет~8 мэВ. Характерной особенность! этой полосы является резкая фиолетовая и размытая красная границы. Наблюдается такхе сверхлинейный рост интенсивности этой полосы. Оценка концентрации неравновесных (е-Ь)-пар проводилась по (1) и дала следующие значения: ЗХ1о'^

см^-ю'* -

е л

4. 10 Вт/см и выве. Концентрация НИЗ достигает 19 -3

1.2X10 см . спектральное положение полосы РН стабилизирует-

ся, рост интенсивности замедляется - эти особенности характерны появлению конденсата ЭДЖ. Задержка временного отклика полосы РИ > по отношению к лазерному импульсу на 3-5 не характеризует вре-

мя, в течение которого система приобретает равновесную плотность п^ (Т), соответствующую минимуму свободной энергии.

Для обоснования приведенной интерпретации проведен расчет

*

формы полосы спектра спонтанной рекомбинации (е-Ь)-плазмы по формуле для разрешенных мехзонных переходов в случае квазиравновесного распределения носителей в зонах [33]:

г-гМ^+Ж-уЪ-ф

(2)

(

гдву((е иуч^ - энергия квазиуровней Ферми для электронов и дырок. Для сравнения экспериментальных результатов с расчетными данные численной обработки представлены в таблице 2. Величины измерены по уровню 0.1 от ¡7яв1(1 РИ ЭДП. Сравнение показывает, что для спектров 5-7 рис.6, соответствующих 'полному вырождению ^'^»бкТ), спектральные шириныс Ростом п находятся в согласии с расчетными и спектр РИ соответствует рекомбинации (е-Ь)-плазмы.

В то же время в форме полосы спектра наблюдается значительное несоответствие - удовлетворительное согласие имеется лииь в центральной части спектра. Расхождение на длинноволновом крае подосы может быть обусловлено как многочастичными взаимодей-

ствиями, так «взаимодействием с фононами, Коротковолновый край испытывает большее перепоглощение, с чем и связано искажение этого края.

Таблица 2

N спектра ! эВ 1 ! эВ \ мэВ ! п» а -з ! Х10 , см »

5 3.376 3.333 43 3.1

6 3.376 3.320 56 4.6

7 3.378 3.294 84 8.5

8 3.378 .3.278 100 11.2

9 3.378 3.275 103 11.6

Наблюдаемая стабилизация параметров (см. рис.5, кривые 8,9) может быть интерпретирована в рамках модели образования ЭДЖ. Вывод об устойчивом состоянии ЭДЖ особенно важен для оксида цинка, поскольку константа злектрон-фононного взаимодействия 4^=0.96) имеет большее значение, чем, например, у СдЗ, где образование ЭДЖ установлено ранее. Энергия связи ЭДЖ (для оксида Он

цинка =21 мэВ) допускает наблюдение РИ ЭДЖ при более высоких температурах.

В условиях нашего эксперимента ЭП толщиной 0.1-1 мкм можно рассматривать как кваэидвумерны® структуры, для которых теория предсказывает увеличение Тк в несколько раз. Увеличение энергии основного состояния для двумерной ЭДЖ связывается с уменьшение» среднего равновесного расстояния между частицами по сравнению с объемным. Как следствие этого, среднее^Зйачйние притягиважв^го кулоновского взаимодействия и его вклад в энергию основного.со-

стояния возрастают.

Следует также отметить, что границы между спектрами, обусловленными различными механизмами РИ, в достаточной мере условны. Невозможность обеспечения однородности возбуждения, как в поперечном направлении, так и по глубине, приводит к градиенту плотности носителей в возбужденной области. С^этим связан ряд наблюдавшихся экспериментальных явлений как, например, существование линии связанных экситонов в спектрах, соответствующих областям возбуждения 1-3, пикДЛн^=347 нм, интерпретированный ранее как LO-фононное повторение полосы ЭДЖ. В рамки приведенной интерпретации не укладывается также пик 368.8 им на длинноволновом краю J, который соответсвует РИ ЭДП, хотя кулоновское взаимодействие при этих накачках езде не заэкранировано. Скорее это связано с тем, что слабо связанные центры, в частности атомы сверхстехиометрического цинка, служат центрами конденсации неравновесных носителей. При дальнейшем увеличение накачки, начиная с некоторого чила (e-h)-nap, роль примесей из-за эффекта экранирования становится пренебрежимо малой, центр конденсации превращается в зародьш ЭДЖ, а спектр излучения - в полосу РИ ЭДП-ЭДЖ.

Котя при наличии вырождения автоматически выполняется условие инверсии заселенности, в 4 области накачек с^ррхлинейного роста амплитуды и характерных пичков в максимуме полосы РИ ЭДП-ЭДК кс наблюдалось, что связано с переходным слоем между подложкой и ЭП, обладающим существенным поглощением в области ~375 нм и срывающим обратную связь как в продольном, так и в поперечном (из-за волноводного эффекта) направлениях.

Двухфотонное возбуждение (ДВ) РИ ЭП оксида цинка [18], в частности, позволяет изучать объемные рекомбинациокные процессы,

мало искаженные влиянием реальной поверхности. Для ДВ оксида цинка оптимально использование рубинового лазера в режиме модулированной добротности.

Оценка концентрации проводилась используя выражение

с учетом коэффициента двухфотонного поглощения^ =0.03 см/МВт и S

Т~ 10 с., что обеспечивает для максимальных уровней накачек

Z Jf -3

20 МВт/см ).Лп=0.5Х10 см . Из предыдущего изложения следует, что такая область концентраций п соответствует 2-области уровней возбуждения. Особенности ДВ заключаются в следующем: в спектрах не наблюдается полоса Л1, на коротковолновом склоне доминирующей в спектре полосы A-1L0 заметан пик (-?_.„— 370 нм), который соответствует РИ связанная экситонов.

Отсутствие AI согласуется с существенным сужением зоны из-за многочастичных и корреляционных взаимодействий, приводящих к повышению реадсорбции излучения сД^,^ =367.2 нм в возбужденном объеме. На частотах фононных повторений, где коэффициент поглощения невелик, светит вся возбужденная область. При , ДВ также слабее полоса связанных экситонов, что, по-видимому, связано с преимущественным содержанием избыточного цинка (центров, ответственных за связанные экситоны) на поверхности пленки.

Зависимость интенсивности полосы А-ILO от возбуждения имеет типичный для ДВ люминесценции квадратичный характер.

Особенности РИ при 300 К. Как правило, в зависимости от способа возбуждения наблюдались следующие основные полосы: OB - слабое однофогонное возбуждение - 378.0 нм, 394.0 нм; MOB - мощное однофотонное возбуждение - 382.0 нм; ДВ - двухфотонное возбуждение - 3S2.0 нм, 390.0 нм.

Полоса Я„ах. =378.0 нм связана с иэяучатедьной аннигиляцией .

А1, а Я^н/. =390.0 им - А1-2Ь0. При ДВ за излучение полосы с Яда«. =390.0 нм ответственно также А1-2Ь0. Аномальное температурное смещение этой полосы связано с вкладом в РИ вырожденной ЭЛЛ, а превалирует этот механизм при мощном однофотонном воэ-бувдении. Действительно, при 300 К и п* 10 о'3 вырождение электронов достаточно сильное.^ =4 кТ), хотя дырки вырождены слабее кГ).

Сравнение относительной интенсивности УФ и зеленой люминесценции при различных способах возбуждения приводило к следующим соотноаениям между максимумами этих полос: при ОВ - Зл/А12г10, ДВ - Зл/А1-11.0-0.25, а для ИОВ Зл/ЭДПе0.05. Такое различие в ин-тенсивкостях связано с тем, что при высокой плотности возбуждения происходит насыщение переходов на примесные уровни и более эффективен процесс излучения через многофоноккую аннигиляцию При ДБ и РИ ЭДП - При КОВ.

Изучение РИ слоев Сйг и СЗБе при мощном ОВ ь. вводилось с использованием -лазера по приведенной ранее методике. Спектры РИ С<13 и СаБе приведены на рис.6 и 7, соответственно. При платности мощности выие некоторых характерных величин (Р>100

Л

для СйЗ и Р>45 КВт/см для Сс15е) в спектрах РИ с длинноволновой

стороны от линии J возникает новая, так называемая Р-полоса,

обладающая общими свойствами: с ростом среднего по объему числа

(е-Ъ)-пар ширина полосы возрастает, а красная граница спектра

испытывает значительный сдвиг в сторону меньших энергий.

Оценка критической концентрации для невырожденной плазмы

Л

проводилась из условия: г <0.64 а , где г =£кТ/8Ге п) , а -

радиус экситона, г - дебаевский радиус экранирования. Отсюда

-1 16 -г

для 77 К получено п=10 см для С<13 и п=10 см для С<1Бе.

Сравнение формы полос проводилось по (2) и показало, что с рос-

том п расчетные кривые повторяют наблюдаемое п экспорикгяте смещение красной границы спектра и уширение полос. Дли сравнения профилей данные обработки спектров приведены а -таблице 3.

Таблица 3

Н кривых, Рис.7 и 3

Сс!3<=

уНе -у^ • м эВ! п, см

, мэВ! п, а

—3

Кривая 2

3

4

5

30

п

2X10 7X10'

13.8 26 31

0.9X10 2X10

//

5X10

//

3

Поскольку вырождение ЭДП в прямозонных полупроводниках характеризуется большими коэффициентами усиления, представляла интерес оценка порога вырождения плазмы. В соответствии с условиями усиления (ЬоЬЕ<л,-м^ ) и данными расчета вырожденная ЭДП наблюдается при п=5Х1о'*" см-5 в СаЛ и см""3 в С<18<э.

Изучение температурной зависимости РИ ЭДП позволяет оценить снятие вырождения, поскольку критерием инверсной заселенности

является кТ/ Е/2, где Е=С^ /2т0 ) (.ЗТ^п)'* , откуда следуют значе-

/? -г /6 -3

ния: п =0.75X10 см для С<Ш и п =1.5X10 см для С<12е. Таким

образом, наблюдаемое в ЭП Сс13 и Сййе при высоких уровнях возбуждения излучение может быть полностью описано в рамкач модели РИ невырожденной и вырожденной ЭДП.

V. Вынужденное излучение и лазерная генерация_ 4, £

спета в ЭП А В .

В кристаллических материалах экситонные переходы рас-

сматриваются как паиболее вероятный канал лазерной генерации. При этом исключается возможность генерации на прямых переходах свободных экситонов, поскольку инверсная населенность на таких переходах не может быть достигнута.

Для прямозонных содинений характерен случай непрямых пере-кодоа, когда минимум якситонной аони совпадает с К=0. При взаимодействии экситона с оптическим фононом линия генерации практически смещена от А1 на "Ки^.

Переходы на связанных экситонах. Поскольку связанные экси-тоны подчиняются статистике Ферми, линия генерации смещена от А1 на величину энергии связи экситона на примесном центре: = -Е^ -Е3 -£с(у. При наличии свободных и связанных эк гонов и статистического равновесия у них общий уровень химпотенциала. Для данной температуры генерирующим будет то состояние, для которого уровень химпотенциала ниже. Если генерация на связанных экситонах преимущественно возникает при низких температурах, то при относительно высоких температурах (.£,77 К) происходит генерация на А1 с одним, а при более высоких температурах- с двумя оптическими фононами. Подобная скачкообразная температурная зависимость изменения канала генерации характерна для В6 ,

Стимулированное излучение при экситон - экситонном и экси-

тон - электронном рассеянии предложено для объяснения излучения

в интервала А1-ЬО и А1-2ЬО и его кинетики в СёЭ при умеренных

уровнях возбуждения и относительно высоких (Т>77 К) температу-

I? -з

рдх, По-видимому, при*п >10 см именно рекомбинация экситонов

является основным каналом стимулированного излучения и, в частности, в достаточно совершенных образцах и Т^77 К доминирующим механизмом таких переходов может бы^ь экситон - экситонное рассеяние .

8 тоже время в ряде работ природа этих линий связызается с процессами усиления излучения, поскольку они исчезают при уменьшении Р^ . Другой аргумент малой вероятности этого процесса - отсутствие таких линий в полупроводниках с непрямыми переходами.

При больших уровнях возбуждения, соответствующих ЭДП, инверсная заселенность для наинизших энергетических состояний наступает при концентрациях п , при которых сумма энергии Ферми электронов и дырок ь разрешенных зонах сравнивается с положением нижнего кран "относительной" экситонной зоны:

Верхнюю границу величиннуюможно получить в приближении свободных электронов и дырок при отсутствии экситонных состояний. При этом форма спектра спонтанного излучения определяется выражением (2), а спектральная зависимость коэффициента усилении в интервале энергий "копределяется в виде:

С ростом Т и при фиксированной плотности (е-^)-пар в плазме

о{ (¡¡.3) уменьшается, а спектральный интервал усиления станоьмгся

!& -3

уже. В частности, в случае Сё5 при ху^Ю см усиление уже отсутствует при 100 К, что следует из расчета и экспериментальных наблюдений, в ты же врем* при низких температурах

(е-и)-плазма с плотностьюем^ характеризуется «jlctwa^ltf' см' , а спектр РИ соответствует прямой мекзонной рекомбинации эда. В области максимальных значений и при выполнении условия otL>l (В - размер пятча возбуждения на образце) РИ испытывает значительное усиление, а с обратной связью наблюдается лазерная генерация.

Оценка порога генерации или оптимального диаметра луча накачки, при котором можно пренебречь увеличением порога эа счет паразитного усиления спонтанного излучения, проводилась используя выражение lAO. 6 cL (1-R^ Е^ у и составляла ~100 мкм.

Лазерные экраен в системах проекционного телевидения из монокристаллов ¿В6 изготовлялись из пластинок толщиной 1С-GO мкм, приклеенных к хладопроводу - сапфировой подложко. Очевидно преимущество использования эпитаксиальных структур / в'0г в качзствг подобных источников света, обладающих рядом достоинств: монолитность исполнения, обеспечение надежного тепло-отвода подлодкой из сапфира, доступность газотранспортного оборудовании, возможность получения интегрально - сптических устройств к т.д. Использовались гладкие слои толщиной 1-10 мкм, предварительно оптимизированное по структурным и люминесцентным характеристикам. Слои располагались перпендикулярно оси регистрации, измерение спектрального распределения излучения образцов иррирдилось по схеме "»ia отрясение', i.e. возбуждающий сп>«т п=»-дал под небольшим углем ¡t оли регистрации, что соогветртвует

генерации при продольном возбуждении. Спйктры люминесценции и

о

ьннуя:денного излучения анализировались с разрешением 1 Л фотоэлектрическим способом при 77 К

еп_с&п [40-42]. С увеличение*! уровня возбуждении интеизивчсГсгк пояое Llu.fJ, ¡>24.'J. С. 3 Е.. 0 нм в гоотв «т,-

ствии с и* привесной природой насыщаются, а полоса 491.3 нм' растет сверхлинейно с показателем степени~2.1 (рис.6, кривая 2).

£

При плотности мощности возбуждающего излучения 0.1-0.2 МВт/см наблюдается вынужденное излучение, а в ЭП с гладкой поверхностью - и генерация в спектральной области 491-492 нм с полушириной пика ~5 нм (рис.6, кривая 3). При этом область спектра и • плотности возбуждения отвечает экситон-фононноку механизму генерации.

Дальнейшее увеличение уровня возбукдения приводит к перестройке, и спектр отвечает РИ ЭДП. На длинноволновом крыле полосы излучения ЭДП, выше порога Р >0.7 МВт/см наблюдаются пи-чки генерации. Резонатор,образовывали поверхность пленки и граница между пленкой и подложкой (рис.8, кривая 2). Незначительное смещение пика генерации на разных пленках (в пределах 495.в -498.6 нм) связано с неоднородностью поверхностей и некоторой нестабильностью уровня возбуждения, приводящих также к невоспроизводимости модовой структуры.

Для увеличения добротности резонатора использовалась схема, включающая металлическое или диэлектрическое зеркало, наносимое на поверхность структуры со стороны сапфира. Излучение коллими-ровалодь 10-кратным микрооб-ьективом. Выходное 90% зеркало помещалось на расстоянии 10 см от излучающей поверхности пленки.

Установлено, что подобное увеличение добротности приводит к

Д

уменьшению порога генерации до~0.4 МВт/см , резкому увеличению интенсивности и сужении спектра генерации до 1 нм (рис.8, кривая 3). Анализ диаграммы направленности определил значение расе

ходимости около 20 , связанное с возможной дифракцией на неод-нородностях естественной поверхности слоев.

Генерация света в ЭП СЛБе наблюдалась на длинноволновом

5М т 7М Л^н

I '

; \

( (а га

$20

640

МП

6ЕО

Л,*«

Рис.8. Спектры рекомбинацнонного излучения ЭДО (1), генера-.. ция на естественных поверхностях слоев (2), лазерной генерации с нанесенным зеркалом (3) в ЭП С<ЗБ, Т=77 К. уровни возбуждения: 1- 0.4; 2- 0.75; 3- 0.6 МВт/см .

Рис.9. Спектры РИ (1 и 2) н генерации (3) ЭП СаЗ,.* 5ех ;пРи 77 К. На вставке - спектральные положения пиков лазерной генерции ЭП: 1 - С<15, 2 - саБ^ Бе^ .

з - cdsí!S. 8е г

4 - СсШе.

крыле полосы Р, которая связана с меньшими потерями на поглощение в этой области спектра. С резонатором» образованным естественными поверхностями, пороговая плотность мощности составляла

Л

Р=0.65 МВт/см (рис.7, кривая 5). При дальнейшем росте Р^наряду со сверхлинейным увеличением интенсивности излучения наблюдалось сужение спектра (при 2-х кратном превышении порога полуширина составляла 1.3 нм), а также незначительное смещение пика в длинноволновую область. Увеличение добротности резонатора способом, описанным выше, приводило к уменьшению пороговой плотности накачки до 0.4 МВт/см , увеличению интенсивности излучения и сужению полосы до 1 нм (рис.7, вставка). Как динамика перестройки спектров РИ, так.и соответствующие концентрации (е-Ь)-пар показывают, что в условиях эксперимента ответственной за генерацию при высоких возбуждениях является вырожденная ЭДП.

Хотя технология выращивания монокристаллов твердых растворов к настоящему времени развита хорошо, ЭП синтезированы сравнительно недавно и, как следствие, изучены недостаточно. Интерес к этим ЭП обусловлен также возможностью перестройки частоты лазерной генерации в вироком спектральном диапазоне от 493 ((МБ) до 688 ((МБе) при 77 К. Эта возможность связана со сложной зависимостью фононного спектра от состава сметанных ЭП. Кристаллическая решетка СсШ^ 5е ^ характеризуется не одним ЬО, как у (МБ и (МБе, а по крайней мере двумя: ЬО^ и ЬО^ , с энергией и соотношениями плотностей, зависящими от состава. При этом ЬО^-близок по энергии к фонолу Сс15 мэВ), ЬО^ - к фонону СаБе мэВ). В смешанных слоях с преобладанием той или иной компоненты преобладает тот или иной фоном. Эксперимент показал, что в ЭП с преимущественным содержанием одной из компонент генерация осуществляется с участием одного

болле интенсивного для данного состава фонона. Для ЭП же с «липким содержанием компонент в зависимости от величины и спектрального распределения потерь в генерации участвуют либо оба фонона -ЬО^), либо один ЬО с большей энергией. " Подобный

механизм генерации соответствует 4-х уровневой иэлучательной схеме лазера.

Типичные спектры РИ ЭП Бе^ и генерации нескольких

пленок различных составов приведены на рис.9. Следует отметить, что характер РИ СсШ^. Бе^ при ,Ях>0.6 аналогичен .рассмотренному выше излучению ЭП Сйве, что у/казывает на неизменность механизма рекомбинации в диапазоне 0.6<х<1. При х<0.6 особенности излучения в общих чертах совпадают с таковыми спектров ЭП Сс1Б. С увеличением Р^, начиная с определенного и характерного для каждого х значения порога на длинноволновом склоне полосы, обусловленной РИ ЭДП, наблюдается генерация. Однако конечные размеры фигур роста на поверхности и недостаточное сс ;ршенство ЭП приводило к низкой добротности резонатора и, как следствие; к высокому порогу и низкой эффективности генерации.

Представленные результаты показывают, что при дальнейшем совершенствовании технологии получения и создания высокодобротных резонаторов ЭП С<18у_у Бе^ могут быть использованы для создания тонкопяеночных лазеров с оптической или электронной накачкой, перекрывающих широкую область спектра.

VI. Влияние импулъсиой лазерной обработки на

а. с

структуру и оптические свойства ГЭС А В .

К моменту начала настоящих работ не ои.чи изучены особенности импульсной лазерной обработки (ИЛО) не только ЭП ¿C . .но соответствующих монокристаллов, хотя необходимость таких работ очевидна как с точки зрения выяснения особенностей ИЛО в ЭП &В^, так и заложенных в методе широких возможности л модификации структурных, электрофизических и оптических свойств ГЭС для их практического использования.

ИЛО подвергались ЭП, а также сооответствующие грани монокристаллов. Обработка осуществлялась с помощью специально разработанного сканирующего устройства, обеспечивающего равномерную обработку поверхности. Размеры сфокусированного светового пятна на поверхности ЭП контролировались с помощью микроскопа КБС-9. Интенсивность облучения изменялась с помощью калиброванных фильтров. Обработка велась при комнатной температур«.

Заметные под микроскопом изменения состояния поверхности вследствие структурных изменений и испарения происходили при

. Причем для ЭП Ря была меньше, чем у соответствующей плоскости монокристаллов, и разница, по-видимоому, обусловлена различием в исходной дефектности и плотности монокристаллов и Э!Т. Обработка при незначительном превышении платности мощности над ^ сглаживала рельеф фигур роста и очищала поверхность пленок. В качестве примера на рис. 10 представлена микрофотография поверхности ЭП ZnO, часть которой подвергнута ИЛО. Светлые полосы, наблюдаемые на обработанной части поверхности, пояплгмйтси только при и связаны с микротрещннами, образующимися ь ре-

зультате сильного локального нагрева в исходно напряденных cío-

ях. Различив з коэффициентах термического расширения и несоответствие постоянных решеток гпО и А^О^, достигающее 18%, приводят к напряженному состоянию слоев, чем и обусловлена тенденция к растрескиванию. Микротрещины образуются вдоль межблочных граней и направлены вдоль оси С. В остальном влияние ИЛо на монокристаллы и ГЭС отличалось незначительно.

На электронограммах от поверхностей, обработанных при Р=55 МВт/см , наблюдались сильно размытые кольца, свидетельствующие об образовании на поверхности аморфного слоя.

Спектры РИ исходных и подвергнутых ИЛО образцов приведены на рис.11. Облучение с интенсивностью Р<15 МВт/см приводило к росту относительной интенсивности полосы, <7. С увеличением Р>15 МВт/о/' наблюдается гашение собственной люминесценции и зеленой полосы. С длинноволновой стороны от линии Й1 появляется и растет новая полоса и с дальнейшим увеличением плотности мощности ц

облучения (Р~50 МВт/см ) спектр РИ существенно перестраивается. Полностью подавляется собственная люминесценция и зеленая полоса. Спектр РИ обработанного слоя состоит из единичной широкой полосы 0/?^ = 370.6 нм и полушириной 36 мэВ (рис.11, кривая 3) .

Эксперимент показал, что многократное повторение процедуры об-&

работки при Р^бО МВт/см не приводит к дальнейшему изменению излучательиых характеристик ЭП. Однако при меньших плотностях мощности (Р 30-40 КВт/см ) повторные обработки приводили к накоплению изменений люминесцентных свойств.

Спектры отражения оксида цинка для поляризации Е1С приведены на рис.12. В исходных ЭП наблюдались экситонные полосы 367.6, 366.7, 362.6 и 360.6 нм, соответствующие А, В, С и Сх. По мере увеличения дозы облучения происходит общее гашение эк-ситонных полос, уширение А и В и смещение максимума отражения

Рие.Ш. Микрофотография поверхности Я! оксида цинка после МО. Р-йЗ МВт/см . Левый нижний угол не обработан - для сравнения.

Рис.11. Спектры Фотолюминесценции ЭН оксида цинка при 77 К до (1) и после (2 и 3) ИЛО К4- лазером:

2 - Р-15 МВт/с»/,

3 - Р-60 МВт/сг^".

!Я 556 5И №

к»

\н>*

Рис.12. Спектры отражения ОЯ

оксида цинка при 77 ¡: (Е^С):

1- до облучения, 2- после об-2,

чения, Р=15 КВт/с« , 3 ле облучения,

по

Р=Ь0 НЗт/с/'.

Л в длинноволновую область (рис.12, кривая 2). При максимальны* дозе* облучения полосы А и Б не разрешены (рис.12, криЕая 3). Травление обработанной поверхности в 50% серной кислоте восстанавливало исходную величину поверхностной проводимости, спектральные особенности фотолюминесценции и отражения. Послойное травление с известной скоростью показало, что толщина аморфного

о

слоя не превышаетл150 А.

В таблице 4 приведены результаты измерения эффекта Холла в исходных и подвергнутых ИЛО ЭП и монокристаллах оксида цинка.

Таблица 4

Образец ! -3 ! п, см !Л ' , с^/В-с ! у? , 0м • см

■ Исходные ЭП 17 1X10 196 1.6

ИЛО ЭП 1.5Х10М 1 0.76

Монокристаллы 16 8X10 200 10*

ИЛО монокристаллы зхю'* 5 4.5

, Установлено, что концентрация носителей и подвижность в образцах после ИЛО с Р>50 МВт/см не зависит от исходных величин и определяются только режимом обработки.

Известно, что УФ-облучение гпО вызывает либо десорбцию кислорода, либо приводит к фотолизу. Избыточный цинк после ухода кислорода может растворяться, внедряясь в междоузлия решетки, и при этом становится донором, отдавая один электрон в зону проводимости. Трансформация спектра ФЛ при облучении с р^15 МВт/см (рис.11, кривая 2) подтверждает рост концентрации межузельных атомов цинка. Глубина залегания донорного уровня рассчитывалась в предположении воодородоподобного центра и составила Е^=0.0051

ЭВ.

Увеличение Р>15 МВт/см зедет к усилению фотодесорбции и

фотолиза, а концентрация межузельного цинка возрастает до

17 4

~6Х10 см . В спектрах ФЛ наблюдается рост и уширсние полосы

J и подавление зеленой полосы. Подавление этой полосы в облученных образцах также связано с увеличением концентрации мелких донорных центров, которые переводят вакансии кислорода в нейтральное состояние. При увеличении концентрации центров, связывающих экситоны,- расстояние между ними становится сравнимым с радиусом свободных экситоноь. Такое влияние вызывает увеличение энергии локализации, которое происходит дискретно с уменьиением расстояния между взаимодействующими центрами в решетке кристалла. Отсутствие в ФЛ каналов рекомбинации, связанных с миграцией

энергии, подтверждает полную локализацию электронных возбужде-

17

ний. В то зе время с увеличением концентрации доноров >10

см^ имеет место постепенное уменьшение энергии ионизации Ед,

обусловленное перекрытием волновых функций доноров, а при п^ И -1

= (4-6)Х10 см оксид цинка ведет себя как металл

Таким образом, наблюдаемые при наносекундной ИЛО изменения оптических и электрических свойств, как показывают полученные результаты и их сравнение с литературными данными, свидетельствуют о фоторазлохении решетки и образовании в приповерхностном слое избыточного цинка.

Представляет интерес механизм ИЛО, приводящий к амортизации

о

структуры приповерхностного слоя в 100-150 а. Поскольку аморфи-

Ь

эация наблюдается лишь при Р^50 мвт/см , модно предположить, что в данном случае ИЛО-воздействие происходит в соответствии с плазменной моделью, выдвинутой Копаевым с сотр. [46]. действительно, если под действием излучения система на глубине проник-

новения поля переходит в металлическое состояние и поле при

этом выталкивается к поверхности, то до окончания импульса изо

лучение будет поглощаться в слое л. 100 А. При достаточной энергии Е импульсе может произойти плавление тонкого приповерхностного слоя, что и подтверждает электронографический анализ.

В то же время при ИЛО с Р-65-70 МВт/см вновь наблюдаются рефлексы, свидетельствующие о рекристаллизации обработанного слоя. Однако экситонная люминесценция при этом не восстанавливается. ?ти результаты можно интерпретировать, предполагая, что возникший приповерхностный разупорядочснный слой оказывается в результате интенсивного фотораэлохения тоньше, чем при Р^ 50 МВт/см^, и не обнаруживается электронографом с ускоряющим потенциалом 75 КэВ. Спектральный состав эрозионного факела, проанализированный в ходе непосредственного сканирования, содержал линии возбужденных атомов цинка, что указывает на возможность разогрева приповерхностных слоев ТпО до температур, близких к =2248 С. Разумеется, при этой нельзя исключить возможность рекристаллизации предварительно аморфизированной области эпи-та<<сией от нижележащего кристаллического слоя в соответствии с тепловым механизмом лазерного отжига [47]. Подтверждением теплового механизма при ИЛО с Р >55 МВт/ы' являются и описанные вше- эксперименты по косвенному лазерному отжигу, где восстановление нарушенной при механической обработке поверхности сапфира происходит путем передачи тепла от поглощающей пленки к искомой поверхности.

Образование аморфного слоя в результате облучения связано со спецификой ИЛО и характерно для широкозонных материалов. Б

реализованном режиме обработки нагрев, плавление и охлаждение

8

приповерхностного слоя происходит со скоростями ~10 град/с.

Известно также., что использование больиих скоростей охлаждения (режим закалки) позволяет замораживать высокотемпературное раэ-упорядоченное состояние твердых тел. Наличие верхного предела (по мощности) для амортизации обусловлено уменьшением скорости затвердевания при плавлении большего объема материала. Отжигу и перекристаллизации при высоких уровнях интенсивности облучения способствует и относительно низкая теплопроводность соединений Ы [45,48].

В таблице 5 приведены значения пороговых интенсивностей лазера, вызывающих амортизацию и перекристаллизацию приповерхностных слоев соединений йг.О , СаЗ и СаБе.

, Таблица 5

Соединение

Р , Х10б Вт/с»?

2п0 (1120) 55 70

С<1Б (0001) 16 25

сабе (0001) 8 15

Аналогичные структурные изменения происходили и при облучении С<Щ и Сабе многомодовым рубиновым лазером в режиме модулированной добротности (Я =0.69 мкм, Т-2 не, Р =10-100 КВт/«!* ).

Обращает на себя внимание существенно большая лучевая проч' А. е

ность оксида цинка по сравнению с другими соединениями А В .

Другая отличительная черта воздействия ИЛО на соединения ¿V по сравнении с элементарными полупроводниками (81, Ов и , ДР->- эффекты структурных нарушений в процессе ИЛО превалируют над эффектами активизации примеси. В ряде случаев для достиже-

с

ния необходимой электричекой активации примеси и предотвраяеиия

разложения поверхности (испарение летучих компонентов) ЭП защищались диэлектрическими покрытиями из МвО, полученными магне-тронным распылением.

Вопрос о лучевой прочности полупроводников становится существенным при создании эффективных полупроводниковых лазеров и активных элементов интегральной оптики.

Изучались пороги разруиения ЭП при воздействии лазерного излучения в зависимости от длины волны, мощности и частоты повторения. Методика эксперимента типична для этих измерений. Наблюдаемое под микроскопом разрушение наступало одновременно с появлением искры. Из этого определялась пороговая интенсивность, как минимально необходимое для разрушения в одном импульсе пиковое значение интенсивности лазерного излучения в центре акустики линзы.

В случае воздействия одиночных импульсов (с интервалом между ними более 20 с) процесс разрушения характеризуется четко выраженным порогом. При увеличении частоты повторения импульсов появляется эффект накопления воздействия. Сущность заключается в том, что при понижении энергии в импульсе в 2-3 раза ниже величины, необходимой для разрушения образца с одной вспышки, разрушение происходит за большее ( >10) число вспышек. Экспериментальные значения пороговых интенсивностей (для одной вспышки) и при эффекте накопления для ЭП 7,пО представлены« в таблице 6.

С учетом литературных данных и особенностей нашего эксперимента предложены следующие механизмы поглощения световой энер-, гии и разрушения ЭЯ.

В случае существенной концентрации равновесных носителей (легированные или структурные дефекты) преобладает

внугризонное поглощение. В чистых материалах и при болыгих ин-тепсизностях падающего излучения возможно преобладание межзонных переходов путем многофотонных процессов. При поглощении излучения с происходит образование плотной ЭДП, инициирующей механические напряжения из-за резкого теплового удара. Качественно разрушения при двухфотонном и внутризонном погющении трудно различимы. Обращает на себя внимание низкий порог разрушения для излучения с Л=0.691 мкм по сравнению с Л =0.53 мкк, который мохно связать с различием в длительности импульсов -чем короче импульс, тем ниже порог разрушения.

Таблица 6

N ¡А , мкм ! £ , кс 1 МВт/«л4 ! \н, МВт/см"4

1.06

0.694

0.53

0.353

0.337

10 30 10 10 8

110 40 80 60 60

52

35 30 35

/у Е^, и равновесная концентрация носителей заряда мала. При малых V • характерных для , преобладает собственное поглощение. Падающая энергия поглощается в тонком припояерхност-ном слое ~0.1 мкм, что приводит к его плавлению и испарению без объемного повреждения образца.

VII. Результаты и выводы.

1. Разработан модифицированный метод химических транспортных реакций (в варианте проточного реактора пониженного давления - ПРПД), позволяющий управлять стадией зарождения и полу-

Л 6

чать монокристаллические слои соединений А Б (гпО, С(13, Сс15е) на подложках^ -А^О^ с заданными электрофизическими и оптическими свойствами.

2. Предложен лазерно-стимулированный метод безинерционного управления степенью пересыщения реагентов в реакторе с возможностью достижения значительно больших пересыщений, чем в традиционных реакторах. Значительные кратковременный изменения степени пересыщенчя эа счет изменения мощности падающего излучения на мишень позволили существенно увеличить число зародышей на подложкечто способствовало их ранней коалесценции и уменьшению переходного слоя.

3. Изучена тонкая структура экситоиной люминесценции 300-4.2 К. Е спектрах ФЛ совершенных слоев в области кран Поглощения наблюдалась преимущественно собственная люминесценция, обусловленная процессами излучательной аннигиляции свободного экситона с одновременным возбуждением нескольких оптических фо-иомов. Проведена идентификация полос излучения собственной люминесценции. Е ЭП оксида цинка впервые обнаружено и интерпретировано излучение с .0 нм, обусловленное излучател!.ноГ1 аннигиляцией свободного В-экситока. Показано, что спектральные положения полос л&мснесценции ЭП отличаются от соответсвующих полос конокристзллор. Установлено, что смещение, достигающее Ь >1эК, связано с деформацией кристаллической решетки за счет ие-состьитстяии постоянных решеток .ЭП и подло.ски.

Изучена взаимосвязь паранероь полос ФЛ (длина волки Я^ , полуширина, интенсивность) с реальной структурой, физическими свойствами и технологическими условиями выращивания ЭП. Показана эффективность использования ФЛ в качестве одного из мстодоз неразрушающего контроля ЭП.

4. Предложен способ оптимизации технологии выращивания и отбора совершенных ЭП по спектрам люминесценции (77 К): наизыс-иие отношения интенсивности полос свободного экситона к связан -ному, а также полос А1-2ЬО/А1-1ЬО являются критерием бысс::ого качества. Анализ тонкой структуры экситонной люминесценции, подтвержденный структурными исследованиями, показал, что слои, полученные в оптимальных условиях, имеют бездефектную структуру, сравнимую с существующими монокристаллами.

По результатам сравнительных исследований проведена оптимизация режимов осаждения ЭП для создания на их основе активных элементов акусто- и интегральной оптики. Достигнутый уровень оптических потерь на длине волны 63 3 ни0.5-1 дЕ/см.

5. Изучена динамика РИ монокристаллических пленок, в широком диапазоне изменения температур и интенсивности возбуждающего лазерного излучения. Установлены механизмы, отвечающие особенностям .перестройки спектров. Показано, что при увеличении уровня возбуждения спектры РИ ЭП 1пО, Сй8, СвБе имеют общую эаконо-

М

мерность в динамике перестройки и при концентрациях >3X10 ,

>7 П ч?

5X10 , 2X10 см , соответственно, отвечают РИ вырожденной ЭДП. При максимальных уровнях вэбухдения и 77 К в ЭП '¿пО происходит конденсация в ЭДЖ. Изучены особенности РИ при двухфотон-ном возбуждении.

6. Впервые получена лазерная генерация света п монс?-риет»я--лических слоях С< Cd.Sc, СМЗ^ ^ Ее^ при оптическом сдн<>фо'гонном

возбуждеьии. Изучены спектральные и энергетические характеристики. .Установлены механизмы, ответственные за генерацию.

7. Исследовано влияние ИЛО' на структурные особенности,

электрические и оптические свойства приповерхностных слоев ори-6

ентированкых пленок А Б . Установлено образование структурных дефехтов преимущественно донорного типа - ухода легколетучей компоненты. Показана возможность управляемого изменения люминесцентных свойств и электропроводности в локальных областях ЭП Z €

А В . Обнаружены явления аморфизации с частичной 'металлизацией

о

и перекристаллизации тонких (100-200 А) слоев в зависимости от мощности импульса. Определены пороговые величины интенсивности ИЛО для аморфизации и перекристаллизации. Измерены пороги разрушения монокристаллических пленок под воздействием лазерных импульсов различных длин волн и длительности, установлены механизмы разрушения.

S. Разработаны оригинальные способы подготовь и модификации поверхностиoi-AljО, , позволяющие уменьшить толщину переход* е

ного слоя и улучшить совершенство ЭП А В .

-к

( 9. Получены низкоомные ( 3X10 Ом- см) и прозрачные (T~8S%) в области 0.4-1 мкм слои оксида цинка для преобразователей солнечной энергии и устройств отображения информации, способные заменить широк^йспользуемые в настоящее время пленки In-Sn-0 по всем характеристикам. Высокая отражательная способность BOX) этих слоев в ИК-области (2-30 мкм) позволяет использовать их в качестве энергосберегающих покрытий во всех тйрмоизолирующих и термоаккумулирующих устройствах с прозрачными окнами для уменьшения радиационных потерь.

Л И ТЕ Р А Т У Р А

1. Чернов A.A. Процессы кристаллизации. / Современная кристаллография. И. "Наука", 1980, т.З, с.7-230; 233-278.

2. Рабаданов Р.Д., Семилетов С.А., Магомедов З.А. Структура и свойства монокристаллических слоев окиси цинка.// í>TT, 1970, т.12, в.2, с.1431.

3. Shiosaki Т., Ohnishi S. and Kawabata A. Optical properties of 3ingle-crystallina Zr.O films smoothly chemical-vapor deposited on intermediately sputtered thin ZnO film on sapphire. // J.Appl.Phys., 1979, v.50, n.S, p.3113.

4. Александров Л.Н. Переходные области эпитаксиальных полупроводниковых пленок. / Новосибирск, "Наука", 1978, 272 с.

5. Кдхлаев М.Л., Рабаданов P.A., Атаев Б.М., ... Влияние условий осаждения на люминесцентные и электрические свойства эгштакси-алышх слоев ZnO // Изв. АН СССР. Неорганические материалы,

1978, т.14, N6, с.1160-1161.

6. Семилетов С.А., Кахласв ¡i.A., Рабаданов P.A., Атаев Б.К, ... Связь электрических и фотолюминесценгных сеойств эпитаксиаль-ных слоев ZnO с условиями их осаждения. // Кристаллография.

1979, т.24, в.1, с.189-191.

7. Абдуев А.Х., Атаев B.W., Багамадова A.M., Красулин Г.А. Осаждение совершенных эпитаксиальных слоев оксида цинка на сапфире // Изв. АН СССР. Неорганические материалы, 1987, НИ, с.1928-1930.

8. Абдуев А.Х., Атаев Б.М., Багамадова A.M. Влияние начальной стадии осаждения на совершенство эпитаксиальных слоев оксида цинка- // Тезисы докладов VI Всесоюзной конференции по росту кристаллов. Ереван, 1985, ч.З, с.151-152.

9. Абдуев А.Х., Атаев Б.М., Гаджиев А.З. оптимизация программиро-

Л, t

ванных режимов осаждения соеднений AB.// Тезисы VII конференции по процессам роста и синтеза полупроводниковых кристаллов и пленок. Новосибирск, 1986, т.1, с.263. . Í0. Абдуев А.Х., Атаев Б.М. , Багамадова A.M. Программированный

ПРПД-метод создания совершенных ГЭС В£/ Al.О,.// Тезисы XII

* j

Всесоюзной конференции по микроэлектронике, Тбилиси. 3937, т.6, с.7.

11. Абдуев А.Х., Атаев Б.И., Багамадова Я.К. Управление процессом

зарождения слоев ZnO -на AI^O^ . // Тезисы VII Всесоюзной конференции по росту кристаллов, М. , 1988, т.1, с.20-21.

12. Abduev А.Н. , Ataev В.М., Bagamadova A.M. Preparation and investigation of ZnO-based hetero3tructures. // Abstracts 12 Eu. ropean Cryatallographic Meeting, Moscow, 1989, v.l, p.264.

13. Абдуев A.X. , Атаев Б.М., Багамадова A.M. Исследование процессов осаждения ориентированных слоев оксида цинка на сапфире в проточном реакторе пониженного давления. // Сб. Оптические и фотоэлектрические свойства полупроводников. Махачкала, 1987, с. 26-33.

14. Абдуев А.К., Атаев Б.М., Багамадова A.M. Получение, оптические свойства и, перспективы применения гетероэпитаксиальных пленок, оксида цинка. // Сб. Иирокозонные полупроводники. Махачкала, 1988, с.161-167.

15. Атаев Б.М., Багамадова A.M., Рабаданов М.Х. Получение и исследование высокоомных пленок оксида и селенида цинка в проточном реакторе пониженного давления. // Сб. Теория и практика проектирования и производства РЭС. Махачкала, 1990, с.19-22.

16. Абдуев А.Л., Атаев Б.М.; Багамадова A.M.' Способ подготовки сапфировой'подложки для выращивания эпитаксиальных пленок. // Авторское свидетельство на изобретение, 1989, N _¿05087.

17. Камилов И.К., Атаев Б.М. Способ получения сверхчистых пленок и устройство для его осуществления.// Авторское свидетельство на изобретение, 1991, N 1712474.

18. Абдуев А.Х., Адуков А.Д., Атаев Б.М., ... УФ люминесценция эпитаксиальных слоев оксида цинка при однофотонном и двухфо-тонном возбуждениях. // Квантовая электроника, 1978, т.5, N1, с.206-208.

19. Кажлаев М.А., Рабаданов P.A., Атаев Б.М., ... Люминесценция и Фотопроводимость эпитаксиальных пленок ZnO. // Сб. Прикладная физика твердого тела. Махачкала, 1976, с.88-89.

20. Атаев Б.М.■ Шайхов Д.А. Экситонная люминесценция эптаксиаль-них слоев оксида цинка в зависимости от условий осаждения и электрических свойств. // Сб. Электрические и оптические свойства полупроводников. Махачкала, 1980, с.114-120.

21. Абдуев А.Х., Адуев А.Д. , Атаев Б.М., Рабаданов P.A. Бесфонон-ная люминесценция оксида цинка. *// ФТТ, 1980, т.22, в.11, с. 3471-3473.

22. Абдуев А.Х.', Адуев А.Д., Атаев Б.М., Рабаданов P.A., Иайхов Д.А. Экситонная люминесценция эпитаксиальных слоев оксида цинка. // Оптика и спектроскопия, 1981, т.50, в.6, с.1137-1141.

23. Бутхузи Т.В., ГеоргОбиани А.Н., Зада-улы Е. и др. Люминесценция монокристаллических слоев окиси цинка п- и р- типа проводимости. // Труды ФИАН, 1987, т.182,, с.140-187.

24. Кузьмина И.П., Никитенко A.A. Окись цинка, получение и оптические свойства. / И. "Наука", 1984, 165 с.

25. Адуков А.Д., Атаев Б.М. Иэлучательные характеристики монокристаллических пленок ¿В5 на сапфире. // Сб. трудов 9 Международного конгресса (Интеркамера), Прага, 1981, 2 часть, с.328-332.

26. Атаев Б.М., Багамадова A.M. Об экситонной люминесценции эпи-таксиальных слоев оксида цинка. // Сб. Неравновесные носители тока в полупроводниках. Махачкала, 1982, с.71-75.

27. Атаев Б.М., Рабаданов P.A., Абдулкадырова М.Х. Люминесцентные свойства пленок оксида цинка. // Сб. Фото- и электрические явления в полупроводниках. Махачкала, 1985, с.3-8.

Зз. Абдуев А.Х., Атаев Б.М., Багамадова A.M. Оптические свойства и перспективы использования монокристаллических слоев - оксида цинка. // Тезисы VIII всесоюзного совещания "Кристаллические .оптические материалы". Ленинград, 1989, с.357-358.

29. Атаев Б.М., Багамадова A.M., Джабраилов A.M. Оптические свойства ориентированных пленок оксида цинка. /7 Тезисы 8 межотраслевого совещания "Кристаллические оптические материалы". М., 1992, с.37-39.

30. Атаев Б.М., Рабаданов P.A., Семилетов С.А., ... Фотолюминесценция пленок оксида цинка, осажденных ионно-плазменным методом с применением планарного магнетрона. // Известия С.-Кавказского центра ВШ. , сер."Естественные науки", Деп. в ВНИИТИ, N51-69, В88.

31. Келдыш Л.В., Силин А.П. Электронно-дырочная жидкость в полярных полупроводниках. // ЖЭТФ, 1975, т.69, в.З, с.1053-1057.

32. Beni G., Rice T.M. Teory of electron-hole liquid in semiconductora. // Phya. Rev., 1978, v.18, 2, p.768.

33. Лысенко В.Г., Ревенко В.И. , Тратас Т.Г., Тимофеев В.Б. Иклу-чательная рекомбинация неравновесной электронно-дырочной .плазмы в кристаллах CdS. // ЖЭТФ, 1975, т.68, 8.1, с.335-345;

Конденсация электронно-дырочных пар вблизи примесных центров в кристаллах CdS. // Письма в ЖЭТФ, 1976, 24, -3, с.157.

34. Абдуев А.К., Адуков А.Д., Атаев Б.М., Рабаданов P.A. Рекомби-национное излучение эпитаксиальнык слоев окиси цинка при мощном однофотонном возбуждении. // Письма в ЖТФ, 197S, т.5, в.З, с.149-152.

35. Абдуев А.Х., Адуков А.Д., Астемиров Т.А., Атаев Б.И. Рекомби-национное излучение эпитаксиальнык пленок оксида цинка при низких теипературах. // Сб. Неравновесные носители тока в полупроводниках. Махачкала, 1982, с.71-75.

36. Адуков А.Д., Атаев Б.И., Рабаданов P.A. Динамика рекомбинаци-онного излучения в зпитаксальных слоях оксида цинка. // ФТТ, т.22, N6, с.1858-1860.

37. Кажлаев М.А., Рабаданов P.A., Атаев Б.И..... Излучательная

рекомбинация в эпитаксиальных пленках ZnO. // Сб. Пробой диэлектриков и полупроводников. Махачкала, 1976, в.2, с.166-167.

38. Ддуков А.Д., Атаев Б.К., Рабаданов P.A. Излучательная рекомбинация неравновесной электронно-дырочной плазмы в эпитаксиальных слоя ZnO. // Тезисы 9 Всесоюзною конференции по когерентной и нелинейной оптике. Ленинград, 1978, ч.1, сек.1-4, с.214.

39. Абдуев А.X., Адуков А.Д., Атаев Б.М. Излучательная рекомбинация тонких эпитаксиальных слоев (f" В* . // Тезисы X Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике. Киев, 1980, у.2, с.275.

40. Абдуев А.К., Адуков А.Д., Атаев Б.М., Буттаев М.С. Генерация света в эпитаксиальных слоях сульфида кадмия. // Квантовая электроника, 1982, т.9, N 4, с.830-832.

41. Абдуев А.Х., Адуков А.Д., Атаев Б.К. Тонкопленочный лазер на основе эпитаксиальных слоев сульфида кадмия на сапфире. // Тезисы XI Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике. Ереван, 1982, ч.2, с.474-475.

42. йбдуев А.X., Атаев Б.М., Буттаев М.С. Вынужденное излучение и генерация электронно-дырочной плазмы монокристаллических слоев CdS, CdSe, CdS^ Se^.// Сб. Плазма в полупроводниках. Махачкала, 1984, с.117-125.

43. Абдуез А.Х., Атаев Б.М., Гаджиев А.З. Фотоэлектрические свойства гетероструктур на основе слоев оксида цинка. // Тезисы 8

Международного совещания. Варна, 1986, S.113.

44. Рабаданв P.ft., Атаев Б.М., Адукв А.Д., Щаихов Д.А. Оптический пробой зпитаксиальных слоев оксида цинка. // Сб. Пробой диэлектриков и полупроводников. Махачкала, 1980, с.81-83.

45. Атаев Б.М., Рабаданов P.A. Изменения в спектрах люминесценции некоторых сединений ¿"Ь , подвергнутых лазерному отжигу.// Сб. Плазма в полупрводниках. Махачкала, 1984, с.126-134.

46. Капаев В.В., Капаев Ю.В., Молотков С.Н. Нетепловой механизм лазерного отжига полупроводников и образоование сверхструктуры. // Микроэлектроника, 1983, т.12, в.6, с.499-511.

47. Хайбулин .Б., Смирнов Л.С. Имульсный отжиг полупроводников. Состояние проблемы и нерешенные вопросы. // ФТП, 1985, т.19, в.4, с.569-591.

48. АбдУев А.Х., Атаев Б.М., Вагамадова A.M. Изменение физических свойств и структуры оксида цинка под действием азотного лазера // ФТТ, 1985, т.27, в.5, с.1530-1532.

49. Атаев Б.М. Импульсный лазерный отжиг полупроводников // Физика и химия обработки материалов, 1988, т.4, с.5-15.